ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, 2013, том 115, № 2, с. 288-296
НЕЛИНЕЙНАЯ ^^^^^^^^^^^^ И КВАНТОВАЯ ОПТИКА
УДК 533.9.082.5
ХАЛЬКОГЕНИДНЫЕ СТЕКЛА КАК СРЕДА ДЛЯ УПРАВЛЕНИЯ ПАРАМЕТРАМИ СВЕРХКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ В ИНФРАКРАСНОМ ДИАПАЗОНЕ ДЛИН ВОЛН. II
© 2013 г. А. И. Конюхов*, Е. А. Романова*, В. С. Ширяев**
* Саратовский государственный университет им. Н.Г.Чернышевского, 410012 Саратов, Россия ** Институт химии высокочистых веществ РАН, 603950 Нижний Новгород, Россия
E-mail: KonukhovAI@info.sgu.ru Поступила в редакцию 04.06.2012 г.
Рассмотрено распространение сверхкоротких оптических импульсов в волноводах планарной геометрии из халькогенидного стекла с однородной и периодической оболочкой. По сравнению с кварцевыми волноводами структуры из халькогенидного стекла обеспечивают большую нелинейность. Данные стекла обладают значительной нормальной дисперсией в области длин волн 1.5— 3.5 мкм. Для компенсации дисперсии могут быть использованы периодические волноводные структуры. Интенсивные лазерные импульсы, распространяющиеся в таких структурах, испытывают уширение спектра. При помощи численного моделирования рассмотрено влияние эффекта фазовой самомодуляции импульса на его спектр и длительность.
DOI: 10.7868/S0030403413080126
1. ВВЕДЕНИЕ
Волноводы из халькогенидного стекла могут быть использованы для передачи излучения инфракрасного (ИК) диапазона длин волн, а также для нелинейного преобразования частоты сверхкоротких импульсов в этом диапазоне [1]. В зависимости от состава халькогенидные волоконные световоды пропускают излучение в области 0.8— 7 (сульфидные), 1—10 (селенидные), 2—15 мкм (теллуридные). Уровень оптических потерь в халькогенидных световодах зависит от содержания лимитируемых примесей и особенностей технологии изготовления. В лучших образцах много-модовых световодов из сульфида мышьяка оптические потери составляют 0.012—0.02 дБ/м в областях длин волн 2—4 и 4—5 мкм [2], а в одномо-довых световодах — 0.1 дБ/м в области 2.2— 2.3 мкм [3]. Минимальные оптические потери в многомодовом световоде с сердцевиной из стекла состава As2Seз и оболочкой из Ge5Asз7Se58 составили 0.095 дБ/м на длине волны 2.7 мкм и 0.3 дБ/м на 5.5 мкм [4], в световоде из стекла системы As—Se—Те — 0.15 дБ/м на длине волны 6.6 мкм, а в световоде из стекла системы As—S—Se — 0.06 дБ/м на длине волны 4.8 мкм [5]. В бесструктурных волоконных световодах на основе стекла As30Se50Te20 оптические потери составили 0.04 дБ/м на длине волны 6.7 мкм [6]. Это лучшие из опубликованных данных для световодов этих типов.
В последние годы начали разрабатываться (вслед за кварцевыми) микроструктурированные
(МС) световоды (фотонно-кристаллические, дырчатые) из халькогенидных стекол. МС обладают некоторыми интересными свойствами, такими как бесконечно одномодовый режим распространения, широко перестраиваемая хроматическая дисперсия, распространение одномодового режима с широкой или узкой эффективной площадью моды. МС с полой сердцевиной могут иметь оптические потери ниже материальных, а их длинноволновый край поглощения сдвинут в сторону больших длин волн.
К настоящему времени опубликованы только единичные результаты по халькогенидным МС световодам, так как их получение является сложной технологической задачей. В Лаборатории Стекла и Керамики университета г. Ренн (Франция) методом укладки капилляров были изготовлены МС световоды с несколькими (от 2 до 6) кольцами пор из стекол систем Ge—Sb—S, As—Se и As—Se—Te [7, 8]. Минимальные оптические потери в таких световодах с твердой сердцевиной составили 8—15 дБ/м, что почти на 2 порядка превышает уровень материальных оптических потерь. Избыточные оптические потери, как было установлено в [9], вызываются образованием не-однородностей на поверхностях раздела между капиллярами. С 2010 г. для изготовления преформ для МС световодов с твердой сердцевиной начали использовать метод молирования халькогенид-ного стекла на сборку из кварцевых капилляров с геометрией фотонного кристалла и с последующим вытравливанием кварцевой арматуры плавиковой кислотой [10]. Этим методом были изго-
товлены МС световоды из стекла As2Se3, имеющие потери около 0.05—0.1 дБ/м в области длин волн 3.3—4.1 мкм, а из стекла As30Se50Te20 — потери 0.4—1 дБ/м в области длин волн 2—4 и 6.4—8 мкм [11].
В работе [12] сообщается об изготовлении первого халькогенидного МС световода с полой сердцевиной из стекла Te20As30Te50 методом укладки 6 колец капилляров. Технологически более простой дизайн световода с полой сердцевиной, оболочка которого из стекла Te20As30Te50 образована восемью соприкасающимися капиллярами, был продемонстрирован в работе [13]. Оптические потери в этом МС световоде с полой сердцевиной составили около 11 дБ/м на длине волны 10.6 мкм. В работе [14] сообщается об изготовлении дырчатых преформ методом сверления отверстий в стеклянных стержнях из сульфида мышьяка и вытяжки из них МС световодов. В полученном таким методом МС световоде из стекла As2S3 с "подвешенной" сердцевиной потери на длине волны 1.55 мкм составили около 0.35 дБ/м.
В планарных реберных волноводах на основе стекла As2S3, изготовленных литографическим методом, минимальные потери на длине волны 1.55 мкм составили 5 дБ/м [15]. В результате облучения образца стекла ультрафиолетовым излучением через амплитудную маску были получены поверхностные планарные волноводы с потерями 10—100 дБ/м в области длин волн 1.3—1.5 мкм [16, 17].
В первых экспериментах по генерации суперконтинуума (СК) в халькогенидных волоконных световодах, в том числе МС световодах (Naval Research Laboratory, Вашингтон, США), уширение спектра наблюдалось в области 2-3 мкм [18]. Для накачки использовался титан-сапфировый лазер, генерирующий импульсы на длине волны 2.5 мкм длительностью 100 фс и энергией 100 пДж.
В работе [14] в световоде из сульфида мышьяка с подвешенной сердцевиной диаметром 2.3 мкм на длине 45 м наблюдалось уширение спектра в области 1.45—1.75 мкм при накачке пикосекунд-ным лазером на длине волны 1.55 мкм и с мощностью в пике импульса 54 Вт.
Для сдвига спектра импульса в средний ИК диапазон был рассчитан МС световод с аномальной дисперсией в области генерации СК [19]. В одномодовом МС световоде из стекла As—Se (потери 4.8 дБ/м) с расстоянием между отверстиями 3 мкм и размером воздушного отверстия 1.2 мкм при накачке на длине волны 2.5 мкм импульсами длительностью 500 фс с пиковой мощностью 1 кВт ширина полученного СК превысила 4 мкм в области длин волн 2—6 мкм. Для увеличения ширины СК важно, чтобы волокно было од-номодовым (перекачка энергии в высшие моды ослабляет нелинейные эффекты). Для оптимиза-
ции спектра СК в МС световоде на основе стекла As2S3 [20] использовались импульсы 1150 фс на длине волны 2.8 мкм (от параметрического усилителя с накачкой титан-сапфировым лазером) с пиковой интенсивностью 3 ГВт/см2. Установлено, что при увеличении длительности импульса от 100 до 1500 фс при заданной пиковой интенсивности ширина СК возрастает в 1.2—1.5 раз. Получен СК в области 2.5—6.5 мкм. В настоящее время это наибольший сдвиг спектра в средний ИК диапазон.
Оптимизация дисперсионных характеристик планарного волновода из As2S3 в [21] позволила получить СК в ТМ-моде волновода шириной до октавы в спектральной области 1—2 мкм при накачке импульсом 610 фс с пиковой длиной волны 1.55 мкм, мощностью 68 Вт и энергией импульса 60 пДж на отрезке волновода 6 см.
Поскольку эффективность нелинейного преобразования частоты импульсов обычно оценивается по отношению керровской постоянной n2 к уровню линейных и нелинейных потерь в материале, важно выбрать спектральную область, обеспечивающую минимальные значения коэффициентов линейного и нелинейного поглощения. Для стекол на основе состава As—S—Se коротковолновый край полосы линейного пропускания лежит в области длин волн 0.52—0.7 мкм, а для стекол, в состав которых входит Te — в области 0.8—1.5 мкм. Оптимальная длина волны накачки СК определяется из отношения hv/Eg = 0.45 [4]. При использовании лазера накачки на длинах волн 1.3 или 1.5 мкм нелинейное поглощение является преимущественно двух- или трехфотон-ным.
Для моделирования преобразования частоты импульсов в волноводных структурах обычно используется теоретический подход [19, 22], основанный на решении обобщенного уравнения Шредингера с учетом дисперсии, керровской нелинейности, ВКР, а также четырехволнового смешения. Полученные в [19] результаты численного моделирования хорошо согласуются с экспериментом, однако есть и различия, которые связаны с пространственными эффектами — изменением профиля структуры вдоль МС световода, преобразованием лазерного пучка на элементах установки.
Для численного моделирования распространения импульсов в нелинейном волноводе нами используется как частотное, так и временное представление импульса, что позволяет точно учесть материальную и волноводную дисперсию, а также поперечный профиль структуры и эффекты вытекания излучения из волновода. Описание математической модели и численного метода представлено во втором разделе данной работы. В третьем разделе, на основании результатов, по-
лученных в работе [1], исследуется распространение ИК импульсов в планарном халькогенидном волноводе с керровской нелинейностью. Проводится сравнение различных режимов распространения фемто- и пикосекундных импульсов в направляемой моде волновода с бесконечной однородной оболочкой, а также в моде фотонной запрещенной зоны волновода с бесконечной периодической оболочкой.
2. МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ РАСПРОСТРАНЕНИЯ ИМПУЛЬСА В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛНОВОДЕ С КЕРРОВСКОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ
В пространственно-временном представлении напряженность электрического поля ТЕ-поляри-зации в оптическом волноводе
1
Е(х, г, 0 -- ехр(-/ю00 х
х | В(х, г, ю) ехр (-/(ю - ю0Х + /р(ю)г))ю
(1)
+ к.с.
2/р(ш)^ + Ц +
дг дх
+ (ю2п2(х, ю)/с2 - р(ю)2)^(х, г, ю) = Иа
(2)
Здесь Дю — ширина спектра гауссова импульса с заданной длительностью т0 = 1/Дю. При согласованном возбуждении волновода функция а(х, ю) соответствует поперечному профилю моды ТЕ0 на частоте ю. При несогласованном возбуждении поперечный профиль имел ви
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.